Исследование активных сред дазеров

1. исследование систем возбуждения эксимерных лазеров 1.1. Введение 1.2. Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе LC-контура
1.2.1. Компьютерное моделирование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе LC-контура 1.2.2. Экспериментальное исследование систем возбуждения на основе LC-контура 1.3. Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе LC-инвертора 1.3.1. Компьютерное моделирование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе LC-инвертора 1.3.2. Экспериментальное исследование систем возбуждения на основе LC-инвертора 1.4. Анализ полученных результатов 2. Влияние динамики инверсии и поглощения активной среды РОС-лазера на красителях на генерационные характеристики УКИ излучения 2.1. Введение 2.2. Описание генерации излучения РОС-лазером на двухкомпонентной смеси красителей 2.3. Генерация УКИ при наличии излучения донора и переноса энергии возбуждения Заключение Список использованных источников 1. Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров 1.1 Введение В настоящее время эксимерные лазеры являются лучшими источниками когерентного излучения в ультрафиолетовой области спектра. Хотя класс эксимерных лазеров весьма широк, наиболее перспективной является группа импульсных газоразрядных лазеров высокого давления на галогенидах инертных газов, излучающих на длинах волн, расположенных в ультрафиолетовой (УФ) области спектра, в частности электроразрядный эксимерный ХеСl лазер (длина волны генерации 308 нм). Данный класс лазеров отличают сравнительная простота конструкции, возможность достижения высоких энергий генерации и пиковой мощности, малой угловой расходимости и возможности получения узкой спектральной полосы генерации. Для многих практических применений эксимерных лазеров важнейшее значение имеют такие характеристики как энергия, мощность, длительность и форма импульса генерации, расходимость и однородность пространственного распределения энергии. Они зависят от целого ряда факторов, однако определяющую роль играет система возбуждения активной среды, обеспечивающая однородность энерговклада и формирование его квазистационарной стадии. Поэтому на сегодняшний день не вызывает сомнений актуальность проблемы повышения эффективности электроразрядных эксимерных лазеров, улучшение их энергетических и временных характеристик. Существенную помощь в решении данной задачи может оказать моделирование процесса возбуждения эксимерных электроразрядных лазеров, а также схем их накачки, сочетающее в себе теоретические расчеты и экспериментальные данные. Развитие вычислительной техники и создание новых расчетных программ позволило успешно моделировать процесс возбуждения активной среды, появилась возможность теоретически, без проведения дорогостоящего эксперимента исследовать зависимости вложенной в активную среду энергии от широкого набора параметров цепи возбуждения, выявлять оптимальные режимы возбуждения и набор параметров цепи возбуждения, по заданным выходным характеристикам генерации. Для повышения энергетических характеристик эксимерных лазеров необходимо уменьшение потерь энергии в процессе его возбуждения. Для этого, в первую очередь, необходимо уменьшить потери при коммутации высокого напряжения. Одним из вариантов решения этой задачи является использование многоканальной коммутации или использование параллельного включения коммутаторов при их наносекундной синхронизации. Системы возбуждения электроразрядных эксимерных лазеров, использующие сосредоточенные емкости, можно классифицировать на выполненные по типу LC-контура или LC-инвертора. В равной мере оба типа систем возбуждения используются не только в лабораторных лазерах, но и в серийно выпускаемых за рубежом. Вместе с тем они имеют и существенные отличия. Системы возбуждения на основе LC-контура позволяют получать энергии генерации ³1 Дж, а при импульсной зарядке накопительной емкости до 20 Дж [1], формировать длинные импульсы генерации, успешно управлять их формой и длительностью [2], иметь высокую генерационную эффективность [3]. Однако такие требования к LC-контуру как минимальная индуктивность, использование специальных конденсаторов и низкоимпедансных коммутаторов ограничивает их применение, особенно когда необходимы высокие мощности генерации (>50 МВт) и большая частота повторения импульсов. В таких случаях чаще всего используются системы возбуждения на основе LC-инвертора. Во-первых, у них снижены требования к коммутатору и индуктивности в его цепи [4] и во-вторых, они позволяют вдвое увеличить напряжение, прикладываемое к лазерным электродам. Ниже в разделах 1.2-1.3 приведены результаты исследования выходных генерационных характеристик XeCl-лазера с возбуждением как LC-контуром, так и LC-инвертором [5-8]) при изменении их параметров в широком диапазоне [9-13]. Эти исследования позволяют определить оптимальные параметры системы возбуждения для достижения максимальной энергии, мощности и КПД генерации, получения гладкого временного профиля импульса, а также сформулировать критерии, по которым можно целенаправленно управлять характеристиками генерации эксимерных лазеров. Целью настоящего этапа являлось экспериментальное и теоретическое установление оптимальных условий возбуждения электроразрядных эксимерных лазеров. 1.2. Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе LC-контура 1.2.1. Компьютерное моделирование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе LC-контура Как система возбуждения лазера, LC-контур содержит накопительную емкость С1 и последовательно включенную с ней через индуктивность L1 обострительную емкость C0 (см. рис.1,а). Так как С1 перезаряжается на С0 через коммутатор, который обладает активным сопротивлением, сравнимым с сопротивлением плазмы в межэлектродном промежутке, то на нем теряется значительная часть энергии, запасенной в С1. Следовательно, одним из путей увеличения эффективности и выходной энергии генерации является уменьшение потерь на коммутаторе. Возможны следующие характерные режимы работы LC-контура. При малых величинах обострительной емкости С0 её основная функция состоит в формировании объемного разряда. Она заряжается от накопительной емкости С1 до напряжения порядка двойного зарядного, а затем быстро разряжается на межэлектродный промежуток. При столь высоком перенапряжении (>5 кВ/(см атм.) и крутом фронте импульса возбуждения формируется однородный объемный разряд. Сама обострительная емкость С0 разряжается на стадии пробоя, когда сопротивление разрядной плазмы достаточно высоко. Основной энерговклад в разряд в этом случае осуществляется от накопительной емкости С1. 2. При увеличением обострительной емкости С0 (при одновременном увеличении L1) ее роль изменяется. Наряду с формированием разряда она осуществляет и энерговклад в разряд. Причем его мощность сравнима с мощностью энерговклада от С1.
3. Если величина обострительной емкости С0 становится одного порядка с накопительной С1, то возможен режим работы с полной перезарядкой. В этом случае вся энергия запасенная в С1 переходит в обостритель С0, причем именно в таком режиме обеспечивается как правило максимальный К.П.Д. лазера [14].
LC-контур а б Рис.1 а – электрическая схема; б – расчетная схема; С1, С0 – накопительная и обострительная емкости; L1 и L0 – контурные индуктивности; Сe - межэлектродная емкость; R(t) –сопротивление междуэлектродного промежутка; LS – собственная индуктивность разряда; I1, I2, Ir– токи через соответствующие элементы; U1 – напряжение на емкости C1; U0– напряжение на емкости C0; Ue – разность потенциалов на емкости Ce; U – напряжение на лазерных электродах; Rk – сопротивление разрядников. Нами была создана компьютерная программа расчета холостого и рабочего режимов работы системы возбуждения на основе LC-контура. По расчетной схеме на рис.1,б была составлена следующая система уравнений: (1) гдеI1, I2, Ir– токи через соответствующие элементы (рис.1,б); U1 – напряжение на емкости C1; U0– напряжение на емкости C0; Ue – разность потенциалов на емкости Ce; U – напряжение на лазерных электродах; Rk – сопротивление разрядников. В расчетной схеме (рис.1,б) введена межэлектродная емкость Ce, сопротивление разряда R(t) и собственная индуктивность разряда LS. Эти три величины моделируют импеданс разряда. Напряженность электрического поля в разряде имеет две составляющие. (2) Первое слагаемое в (2) является напряженностью электростатического поля, обусловленного зарядами. Второе слагаемое вызвано переменным магнитым полем. В квазистационарном прибижении вектор потенциал определяется токами протекающими в системе, поэтому второе слагамое зависит от скорости изменения токов и можно записать (3) Зависимость сопротивления разряда от времени задавалась в следующем виде (4) Такая зависимость сопротивления разряда от времени получается в случае, если плотность электронов n удовлетворяет следующему уравнению. (5) Где – эффективная частота ионизации; β – коэффициент рекомбинации. Решение уравнения (5) при начальном условии n(0)=np(начальная концентрация электронов, то есть созданная предыонизацией) имеет следующий вид (6) где - стационарная концентрация электронов, достигаемая за достаточно большой промежуток времени. Эффективная частота ионизации зависит от ионизационного коэффициента α и дрейфовой скорости электронов Vd следующим образом. (7) Представим ионизационный коэффициент a в форме Таунсенда. (8) Дрейфовую скорость электронов в следующем виде. (9) Тогда на основании выражений (7-8) имеем (10) Где Р – давление газа. То есть, в общем случае (при μРconst) частота ионизации зависит от давления газа Р и отношения Е/P. Поэтому, при получении решения уравнения (5) в форме (6), подразумевалось, что величины Р и Е/P постоянны. Удельное сопротивление плазмы ρ равно (11) На основании (6 и 11) имеем (12) где - начальное удельное сопротивление (соответствует концентрации электронов np ; - стационарное удельное спротивление (соответствует концентрации электронов ). Тогда в выражении (4) ; (13) (14) где l расстояние между электродами; S площадь, занимаемая разрядом на электроде. Таким образом выражение (4) строго выполняется только при постоянном Е/P. Однако, оно успешно применятся для аппроксимации разрядного сопротивления. Это связано с тем, что сопротивлении разрядной плазмы очень быстро ~ 20 нс выходит на некоторый практически постоянный уровень. На этом уровне скорость ионизационные процессы практически равна нулю (первый член в правой части уравнения (5) обращается в ноль) и происходит медленная рекомбинация плазмы по уравнению (15) Решение этого уравнения при начальном условии n(0)=n0 имеет вид (16) На основании (11-16) сопротивление разрядного промежутка меняется медленно по закону (17) Этим изменением мы пренебрегаем.При расчетах величина R1 бралась в пределах 2-10 кОм; R0 ~ 0.1 Ом; a ~ (1100)x107, Rk ~ (0,11) Ом в зависимости от числа используемых разрядников. При этом обеспечивалось наилучшее совпадение экспериментальных и расчетных осциллограмм. На рис.2-6 представлены расчетные осциллограммы напряжения U(t) на
Расчетные осциллограммы
а - L1=11 нГн; б – L1=23 нГн; С1=75 нФ; С0=3,6 нФ; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом; L0=5 нГн; LS=1 нГн Рис.2
Расчетные осциллограммы а - L1=11 нГн; б – L1=23 нГн; С1=75 нФ; С0=15 нФ; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом; L0=5 нГн; LS=1 нГн Рис.3
Расчетные осциллограммы а - L1=11 нГн; б – L1=23 нГн; С1=75 нФ; С0=37 нФ; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом; L0=5 нГн; LS=1 нГн Рис.4
Расчетные осциллограммы а - L1=11 нГн; б – L1=23 нГн; С1=75 нФ; С0=70 нФ; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом; L0=5 нГн; LS=1 нГн Рис.5 Расчетные осциллограммы а - Rk=0,9 Ом; б - Rk=0,6 Ом; С1=75 нФ; С0=70 нФ; U0=40 кВ; L1=23 нГн; L0=5 нГн; LS=1 нГн Рис.6 межэлектродном промежутке и мощности P(t) энерговклада в разряд, полученные в результате численного решения системы уравнений (1) при помощи стандартных программ MathCard 7. Расчетные осциллограммы (рис.2-5) будут проанализированы детально при обсуждении экспериментальных данных, полученных при тех же параметрах системы возбуждения. На рис.6 показана зависимость мощности энерговклада от времени при двух разных значениях сопротивления коммутатора Rk Уменьшение сопротивления Rk в целом спосоствует росту мощности энерговклада. На рис.7 предаставлены осциллограммы импульсов напряжения(U) и разности потенциалов (Ue) на разрядном промежутке. Они получены при разных L0 и LS, но L0+LS=const. При этом импульс напряжения на разряде не меняется, а импульс разность потенциалов меняется. На практике, при использовании делителя напряжения мы измеряем импульс разности потенцилов на разряде. Поэтому расчетные осцилограмы сравнивались с экспериментальными и определялись значения параметров схемы замещения разрядного промежутка (рис.1,а). 1.2.2. Экспериментальное исследование систем возбуждения на основе LC-контура Исследования проводились на эксимерном электроразрядном лазере, излучатель и система предыонизации активной среды которого выполнены аналогично описанным в [14] и представлены на рис.8. Излучатель представлял собой диэлектрическую разрядную камеру, внутри которой располагались профилированный цельнометаллический анод (А), сетчатый катод (К) и электрод предыонизации (ЭП). Предыонизация активной среды в межэлектродном промежутке (МП) осуществлялась излучением разряда из-под сетчатого катода при подаче импульса высокого напряжения на электрод предыонизации. Такое расположение системы предыонизации позволило максимально приблизить источник ионизирующего излучения к зоне Расчетные осциллограммы а - L0=5 нГн; LS=1 нГн; б – L0=3 нГн; LS=3 нГн; С1=75 нФ; С0=70 нФ; L1=11 нГн; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом Рис.7 Схема возбуждения электроразрядного эксимерного лазера Рис.8 основного разряда и достичь однородного распределения начальных электронов в МП. Основной разрядный объем составлял 115х3,5х2 см3 (ширина разряда 2 см). На торцах разрядной камеры располагался резонатор лазера, который был образован плоским зеркалом с Al-покрытием и плоскопараллельной кварцевой пластиной. Возбуждение поперечного разряда осуществлялось системой возбуждения, выполненной по типу LC-контура (рис.1, рис.8). Разряд предыонизации возбуждался от отдельного LC-контура включающего Спр – накопительную емкость, Lпр – индуктивность в контуре предыонизации, РУ1 – коммутатор. Это позволяло регулировать задержку между предыонизацией и основным разрядом с помощью системы запуска разрядников РУ1 и РУ. Спр заряжалась от источника постоянного высокого напряжения через резисторы R3 и R4 до напряжения Uo. На рис.8 представлено сечение электрода емкостной предыонизации. Диэлектрик на электроде предыонизации представлял собой шестислойное лавсановое покрытие общей толщиной 0.3 мм. Отличительной особенностью предыонизации являлось то, что емкостной разряд зажигался на большой площади ~(100х3) см2. Этим компенсировалась меньшая по сравнению с сильноточной искрой эффективность образования ионизирующего излучения. Минимальный радиус кривизны поверхностей электрода составлял 5 мм. Рабочая поверхность электрода предыонизации находилась на расстоянии 3 мм от поверхности основного сетчатого электрода, причем это расстояние в ходе экспериментов могло изменяться от 1 до 6 мм. Разряд, обеспечивающий предыонизацию основного разрядного промежутка, возникал между сетчатым катодом (К) и поверхностью диэлектрика электрода предыонизации. Подача импульса напряжения на электрод предыонизации осуществлялась по четырем вводам, равномерно расположенным вдоль электрода предыонизации согласно электрической схеме, представленной на рис.8.
Исследования проводились на смеси НСl:Хе:Ne–1:15:3040, при общем давлении 4 атм. и зарядном напряжении до 40 кВ. Состав рабочей смеси и ее давление были выбраны после предварительной оптимизации. На рис.9 представлена зависимость энергии от величины обострительной емкости, полученная при L1=11 нГн и L1=23 нГн Проанализируем расчетные осциллограмм (рис.2-5) соответствующие таким же параметрам системы возбуждения. Наибольшая величина энергии генерации ~ 0,7 Дж (L1=11 нГн) была достигнута при С0=3,6 нФ. Анализ расчетной осциллограммы (рис.2,а) показывает, что при указанных параметрах схемы возбуждения реализуется режим работы с автоматическим предымпульсом. Сначала на межэлектродном промежутке формируется высоковольтный импульс. При этом происходит формирование разряда. Затем при пониженном напряжении ~ 5 кВ происходит основной энерговклад в разряд. Наибольшая величина энергии генерации ~ 0,6 Дж (L1=23 нГн) была достигнута при С0=3,6 нФ и С0=70 нФ. При С0=3,6 нФ также формируется предыимпульс (рис.2,б) причем с мощным энерговкладом. При С0=70 нФ (рис.5,б) сравнительно высокая энергия достигается за счет предымпульса и самой высокой мощности энерговклада по отношению к остальным рассмотренным случаям. Таким образом, наибольшая энгергия генерации достигается при реализации режима работы LC-контура с автоматическим предымпульсом.
1.3. Исследование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе LC-инвертора 1.3.1. Компьютерное моделирование систем возбуждения эксимерных лазеров на основе LC-инвертора Как система возбуждения, LC-инвертор (рис.10) включает накопитель энергии на С1 и С2, которые от источника постоянного высокого заряжались до напряжения Uo. После срабатывания коммутатора Rk, в качестве которого использовались управляемые разрядники РУ-65, через L2 происходила Зависимость энергии генерации от величины обострительной емкости 1 - L1=11 нГн; 2– L1=23 нГн; С1=75 нФ; U0=40 кВ; Rk=0,3 Ом; L0=5 нГн; LS=1 нГн Рис.9 Расчетная схема LC-инвертора С2,С1– накопительные емкости; С0 обострительная емкость; L1, L2 и L0 – контурные индуктивности; Сe - межэлектродная емкость; R(t) –сопротивление междуэлектродного промежутка; LS – собственная индуктивность разряда; I0, I1, I2, Ir– токи через соответствующие элементы; U0 – напряжение на емкости C0; U1 – напряжение на емкости C1; U2– напряжение на емкости C2; Ue – разность потенциалов на емкости Ce; U – напряжение на лазерных электродах; Rk – сопротивление разрядников.
Рис.10 инверсия напряжения на С2, и через индуктивность L1 осуществлялась зарядка обострительной емкости С0 до напряжения, близкого к двойному зарядному. Нами была создана компьютерная программа расчета холостого и рабочего режимов работы системы возбуждения на основе LC-инвертора. По расчетной схеме на рис.10 была составлена следующая система уравнений: (18) где, I0; I1, I2, Ir– токи через соответствующие элементы (рис.10); U1 – напряжение на емкости C1; U2 – напряжение на емкости C2; U0– напряжение на емкости C0; Ue – разность потенциалов на емкости Ce; U – напряжение на лазерных электродах; Rk – сопротивление разрядников. В расчетной схеме (рис.10) введена межэлектродная емкость Ce, сопротивление разряда R(t) и собственная индуктивность разряда LS. Эти три величины моделируют импеданс разряда. Зависимость сопротивления разряда от времени задавалась в виде (4). На рис.11 представлены расчетные типичные осциллограммы, полученные при использовании зарядного напряжения U0= 40 кВ. Эти Расчетные осциллограммы а б а – С0=44 нФ; б – С0=3,6 нФ; С1=180 нФ; С2=50 нФ; L0=3,5 нФ; L1=7,5 нГн; L2=20 нГн; LS=1 нГн; Rk=0,3 Ом; Рис.11 осциллограммы использовались для анализа экспериментальных результатов по зависимости энергии генерации от параметров системы возбуждения. 1.3.2. Экспериментальное исследование систем возбуждения на основе LC-инвертора Исследования проводились на электроразрядном эксимерном лазере излучатель и система предыонизации которого идентичны, описанным в 1.2.2. (рис.8). Обострительная емкость С0 была подключена к электродам лазера с минимально возможной для данной конструкции лазера индуктивностью L0. В процессе экспериментов величины L2 и L0 были сведены к минимуму, который позволяла конструкция лазера, и составляли 7 и 3,5 нГн соответственно. Величина L1 определялась из осциллограмм напряжения холостого хода на С0. Для исключения зажигания основного разряда разрядная камера в этом случае заполнялась азотом и отключалась предыонизация. Величина L0 определялась из осциллограмм разрядного тока в контуре L0С0. Исследования проводились на смеси НСl:Хе:Ne–1:15:3040, при общем давлении 4 атм. и зарядном напряжении до 40 кВ. На рис.12 представлена зависимость энергии генерации от величины обострительной емкости С0. Величина L2=20 нГн; С2=50 нФ; С1=180 нФ. Наибольшая величина энергии генерации составила 0,8 Дж. и была достигнута при С0=44 нФ. В этом случае в LC-инверторе происходит фактически полная перезарядка накопительных емкостей на обострительную. Из расчетной осциллограммы на рис.11,а видно, что в этом случае импульс напряжения на лазерных электродах состоит из высоковольтного предымпульса ~ 60 кВ и относительно медленно меняющейся составляющей ~ 10 кв. При С0=3,6 нФ величина энергии генерации была минимальна ~ 0,4 Дж. Уменьшение энергии генерации можно объяснить тем, что существенно уменьшилась мощность энерговклада и импульс напряжения на лазерных электродах стал менее гладким (рис.11,б).
Зависимость энергии генерации от величины обострительной емкости
С1=180 нФ; С2=50 нФ; L0=3,5 нФ; L1=7,5 нГн; L2=20 нГн; U0=40 кВ Рис.12 1.4. Анализ полученных результатов Экспериментальные и теоретические исследования различных режимов работы LC-контура и LC-инвертора показали, что в обоих случаях наибольшая энергия генерации достигается в том случае, если параметры системы возбуждения таковы, что позволяют сформировать для возбуждения активной среды лазера сдвоенный импульс: короткий высоковольтный (~2U0) для формирования разряда и длинный (~ 10 кВ) для энерговклада в него. На стадии энерговклада Е/P ~ 1 /(см тор), при таких условиях фактически не происходит размножения электронов, а только компенсируются их потери в процессах прилипания и рекомбинации. Следует отметить то обстоятельство, что анализ различных режимов работы LC-инвертора вызывает значительные трудности по сравнению с LC-контуром. Поэтому, результаты полученные по LC-инвертору нуждаются в более тщательном анализе и обобщении. 2. Влияние динамики инверсии и поглощения активной среды РОС-лазера на красителях на генерационные характеристики УКИ излучения 2.1. Введение Стабильные источники ультракоротких импульсов излучения (УКИ), перестраиваемые в широком спектральном диапазоне представляют интерес для целей лазерной спектроскопии высокого временного разрешения. Особенно привлекательны в этом смысле такие источники на основе РОС-лазеров на красителях, использующие наносекундное возбуждение [15]. В связи с этим поиск новых способов управления характеристиками УКИ, а также исследование путей оптимизации генерационных характеристик РОС-лазеров, является актуальным и представляет определенный практический интерес. Использование в качестве активных сред двухкомпонентных смесей красителей существенно расширяет возможности РОС-лазера. Прежде всего это позволяет увеличить динамический диапазон изменения накачки в пределах которого генерируются УКИ, а во-вторых, дает возможность управлять генерационными характеристиками пикосекундных импульсов [16,17]. Поведение населенностей энергетических уровней активной среды явно отражает собой сущность происходящих в лазере процессов. Особую значимость имеет анализ динамики населенностей рабочих уровней для многокомпонентной лазерной среды, как в нашем случае. Использование бинарных смесей красителей в качестве активных сред РОС-лазера, генерирующего когерентное излучение ультракороткой длительности возможно в трех различных режимах. Первый режим – работа РОС-лазера в спектральном диапазоне донора. В этом случае смесь содержит малое количество акцепторного красителя, выполняющего роль насыщающегося поглотителя [18]. В лазере на бинарной смеси с РОС в этом режиме удается обеспечить генерацию одиночных УКИ и улучшить их генерационные характеристики [19]. Второй режим – работа двухкомпонентной смеси в спектральной области усиления акцептора при высокой концентрации акцепторных молекул. Инверсия населенности данных молекул создается благодаря преимущественно безызлучательному переносу энергии электронного возбуждения. Рост эффективности переноса энергии в данном режиме работы способствует сокращению длительностей одиночных УКИ [20]. Третий режим генерации РОС-лазера на бинарной смеси красителей соответствует работе на коротковолновом склоне усиления акцептора. Концентрация акцепторных молекул в данном режиме заметно меньше, чем во втором, но выше нежели в первом. РОС-лазер и в данном режиме работы позволяет реализовать генерацию одиночных УКИ. В этом случае эффективность безызлучательного переноса энергии невелика, а инверсия населенности РОС-лазера создается преимущественно благодаря излучательному переносу энергии электронного возбуждения. Данный режим генерации УКИ РОС-лазером изучен в наименьшей степени, что и вызывает соответствующий интерес. 2.2. Описание генерации излучения РОС-лазером на двухкомпонентной смеси красителей Для численного исследования динамики населенносей лазерных уровней и плотностей фотонов излучения, генерируемого РОС-лазером на двухкомпонентной смеси красителей, в зависимости от параметров активной среды использовалась система скоростных уравнений для бинарной активной среды [19,21]: , (19) , (20) , (21) , (22) . (23) где: n(t), na(t) - населенности верхних энергетических уровней донора S1 и акцептора S1а, соответственно [см -3]; q(t) - объёмная плотность фотонов широкополосного лазерного излучения донора; qа(t) - объёмная плотность фотонов лазерного излучения с длиной волны lг [см-3.нс-1]; N, Na - концентрации молекул донора и акцептора, соответственно[см-3]; t, ta - времена жизни возбуждённых состояний молекул донора и акцептора, соответственно; Ip (t) - плотность потока фотонов накачки [см-2.нс-1]; sp,spa - сечения поглощения излучения накачки молекулами донора и акцептора на S0 уровне [см2], соответственно; sejk,sajk,s1jk - сечения вынужденного излучения, поглощения на нижнем уровне и в возбужденном состоянии S1 молекулами поглощающего красителя (j®a) или излучающего красителя (j®l) на длине волны генерации l1 (k®l) или на длине волны накачки la (k®a); c - скорость света; h - показатель преломления раствора красителя; kf – константа скорости переноса энергии при дипольно-дипольном взаимодействии, W - коэффициент, определяющий часть спонтанного излучения молекул, которая соответствует угловому и спектральному диапазонам генерации РОС-лазера; L - длина периодической структуры; V - видимость интерференционной картины. Система уравнений (19-23) описывает процесс генерации излучения двухкомпонентной активной средой при наличии динамической пространственно-периодической структуры, а также излучательного и безызлучательного механизмов переноса энергии возбуждения. В качестве основного лазерного красителя (донора) был выбран краситель кумарин 1, часто используемый в экспериментальных исследованиях, а в качестве поглотителя (акцептора) _ кумарин 7. Спектр поглощения акцептора хорошо перекрывается со спектром люминесценции донора [16], что создаёт благоприятные условия для переноса энергии возбуждения и генерации излучения в области усиления акцептора. В двухкомпонентной смеси красителей миграция энергии возбуждения от донора к акцептору ведет к изменению времени жизни возбужденного состояния донора. Если расстояние между донором и акцептором равно R, то константа скорости переноса энергии при дипольно-дипольном взаимодействии [22]
, (24) причем критическое расстояние переноса R0 соответствует концентрации акцептора Na0, т.е. . В этом случае может быть записана через соответствующие концентрации
. (25) Критическое расстояние переноса R0 может быть вычислено, пользуясь соотношением [23] , (26) где f 2 – ориентационный фактор; hD – квантовый выход люминесценции донора в отсутствии тушения; NA – число Авогадро; n – волновое число; – квантовая спектральная плотность люминесценции донора, нормированная на единичную площадь; – молярный десятичный коэффициент экстинкции акцептора. Концентрация акцепторных молекул в двухкомпонентной смеси красителей выбиралась достаточно небольшой. РОС-лазер в этом случае мог генерировать излучение в спектральной области, начиная с длинноволнового края донора и заканчивая коротковолновым краем акцептора. В данном режиме работы РОС-лазер позволяет осуществить генерацию узкополосного излучения ультракороткой длительности. Молекулы обоих красителей обладают усилением на длине волны генерации и вносят вклад в положительную обратную связь. В этом случае время жизни фотона в резонаторе tс будет описываться выражением (23). 2.3. Генерация УКИ при наличии излучения донора и переноса энергии возбуждения Использованные нами коэффициенты в уравнениях имели следующие значения : N = 3.1018 см-3; t0 = 2,9 нс; L = 0,3 см; lг = 490 нм; h = 1,36; sp = 2,8.10-17 см2; se = 2,4.10-16 см2; spa = 10-2.sp; W = 1,465.10-8; Na = (0,03 – 0,05).N; V = 1. Импульс возбуждения в расчетах считали имеющим Гауссов профиль с длительностью 0.7 нс и длиной волны lн = 337 нм (азотный лазер). Проведенные численные исследования динамики населенностей рабочих уровней и плотности фотонов РОС-лазера на бинарной смеси красителей показали, что работа в режиме 3 принципиально отличается от других режимов тем, что на выходе лазера одновременно присутствуют как излучение донора, так и излучение акцептора. Генерация начинает развиваться из излучения донора. Населённость возбужденного состояния молекул донора достигает в данном случае высоких значений и развивается просветляющий импульс излучения, рис. 13 а). В момент разгорания данный импульс сильно поглощается, вызывая резкий скачок инверсии акцептора и генерируется УКИ на длине волны, соответствующей настройке РОС-лазера. Кинетика генерации РОС-лазера на бинарной смеси красителей при наносекундном возбуждении. а). б). Концентрация акцептора составляет а). Na = 0,032.N, б). Na = 0,045.N. Рис.13 К моменту развития излучения донора в среде оказывается запасённой значительная энергия. Это обеспечивает высокое усиление для излучения донора и его резкий всплеск на фронте. Данный всплеск приводит к резкому скачку населённости акцептора за счет излучательного переноса энергии и генерации УКИ. Указанный режим работы РОС-лазера определяющим образом зависит от концентрации акцепторных молекул. В рассматриваемом случае концентрация акцепторных молекул составляла 0,032.N, что соответствует малой эффективности безызлучательного переноса энергии электронного возбуждения. При увеличении концентрации акцептора до Na = 0,045.N эффективность безызлучательного переноса энергии увеличивается настолько, что населённость верхнего лазерного уровня акцептора благодаря безызлучательному переносу энергии увеличивается выше порогового уровня и генерируется УКИ, рис. 13 б). Следует отметить, что максимальное превышение порога накачкой g0 при котором ещё генерируется одиночный УКИ при этом заметно уменьшается и составляет 1,41. Увеличение накачки выше указанного значения приводит к генерации двух импульсов, причем, если первый генерируется благодаря безызлучательному переносу энергии возбуждения, то второй – преимущественно благодаря перепоглощению излучению донора, рис.13 б). Остановимся на изменении генерационных характеристик ультракороткого импульса, излучаемого акцептором при концентрациях меньших Na = 0,045.N. Зависимость длительности одиночного УКИ, нормированной на ее минимальное значение, от концентрации акцепторных молекул в растворе приведена на рис.14. Она существенно нелинейная, причем увеличение Nа с 0,03 до 0,035 вызывает незначительное увеличение длительности УКИ. Зависимость длительности одиночного УКИ t 0,5 , генерируемого РОС- лазером на бинарной смеси красителей от концентрации молекул акцептора Na. Рис. 14. Импульсы остаются предельно короткими. Дальнейшее увеличение Nа выше 0,035 приводит к еще большему её нарастанию. Объяснить это можно следующим образом. Возрастание концентрации акцепторных молекул Nа ведет к увеличению порога и увеличению потерь для излучения донора, т.е. генерация развивается при заметно меньшем усилении, что и способствует удлинению одиночного УКИ. В диапазоне концентраций акцептора, меньших 0,035.N генерируемые импульсы предельно короткие, какие ещё могут генерироваться при данной длине РОС-структуры. При L = 0,3 см tm = 12 пс. Зависимость объемной плотности фотонов УКИ от концентрации акцептора показана на рис. 15. Кривая практически линейно нарастает с увеличением концентрации акцептора Nа до 0,035.N, затем достигает насыщения, а далее начинается спад. При объяснении данной зависимости следует учитывать соответствующее изменение пороговой интенсивности возбуждения. Увеличение концентрации акцептора ведет к росту потерь и снижению амплитуды импульсов излучения донора, что эквивалентно снижению интенсивности накачки. Увеличение населенности акцептора из-за роста эффективности безызлучательного переноса энергии, приводящее к снижению.пороговой интенсивности возбуждения, можно не учитывать ввиду его малости. Свойства акцепторных молекул будут оказывать влияние на генерационные характеристики УКИ, причем, естественно, что влияние иного характера нежели в режиме работы 1 и 2. На рис. 16 приведена зависимость длительности одиночного УКИ от сечения акцепторных молекул σа. При увеличении σа выше 1,6.σа0 наблюдается резкое увеличение длительности УКИ, которое может быть объяснено все возрастающими потерями для излучения донора, что сокращает скачек населенности в возбужденном состоянии молекул акцептора и уменьшает стартовое усиление для УКИ. Генерация импульса при снижении усиления сопровождается увеличением его длительности. Зависимость объёмной плотности фотонов излучения qm, генерируемого РОС- лазером на бинарной смеси красителей от концентрации молекул акцептора Na.
Рис. 15. Зависимость длительности одиночного УКИ t 0,5 , генерируемого РОС- лазером на бинарной смеси красителей от сечения поглощения молекул акцептора sa.
Рис. 16. Заключение Разобраны особенности моделирования импеданса разряда различными схемами замещения и вопрос о зависимости активного сопротивления разряда от времени. Исследовано влияние собственной индуктивности разряда на напряжение на разрядном промежутке. Разработана методика расчета систем возбуждения ХеСl лазера, выполненных по типу LC-контура и LC-инвертора, позволяющая рассчитывать форму импульса напряжения на лазерных электродах и энерговклад в активную среду в зависимости от параметров цепи возбуждения. На практике обычно измеряют напряжение на обострительной емкости, а не на разрядном промежутке. Наша методика позволяет по экспериментальным осциллограммам напряжения на обострительной емкости и разрядного тока достаточно точно расчетным путем получать импульс напряжения на лазерных электродах. Это дает возможность определить реальное Е/P в зависимости от времени на разряде и его среднего значения. Теоретические расчеты по кинетике плазмохимических реакций выполняются как правило при постоянном Е/P. Сейчас получено довольно много данных по эффективности образования XeCl* молекул в различных диапазонах Е/P. Поэтому, зная среднее значение Е/P, можно оценивать генерационные характеристики и эффективность работы лазера. Обычно работу системы возбуждения оценивают только по мощности энерговклада в активную среду. Но при одинаковой мощности энерговклада, эффективность системы возбуждения целиком определяется тем, насколько оптимальна величина Е/P для образования XeCl* молекул. Поэтому, при определении мощности энерговклада мы учитывали при каком Е/P основная часть энергии вкладывалась в разряд Изучено влияние параметров контуров возбуждения на энергетические характеристики эксимерных лазеров. Для систем возбуждения ХеСl лазера, выполненных по типу LC-контура, теоретически и экспериментально исследована зависимость разрядного напряжения и энергии генерации от величины обострительной емкости при всех режимах его работы. Показано, что для уменьшения потерь энергии в системе возбуждения необходимо применять многоканальную коммутацию. Наибольшая энергия генерации для LC-контура и LC-инвертора достигается в том случае, если параметры системы возбуждения таковы, что позволяют сформировать для возбуждения активной среды лазера сдвоенный импульс: короткий высоковольтный (~2U0) для формирования разряда и длинный (~ 10 кВ) для энерговклада в него. Полученные результаты нашли применение для конструирования систем возбуждения технологических электроразрядных эксимерных лазеров. Созданные эксимерные лазеры использованы для изучения воздействия УФ-излучения на полимерные материалы. Выполненные исследования динамики населенностей рабочих уровней и плотности фотонов РОС-лазера на бинарных смесях красителей на коротковолновом краю спектра усиления акцептора при его невысокой концентрации показали, что основной механизм создания инверсии населенности – излучательный перенос энергии возбуждения. В величину положительной обратной связи в данном режиме работы вносят вклад как молекулы акцептора, так и молекулы донора. Генерационные характеристики УКИ существенно зависят от концентрации акцепторных молекул. Увеличение концентрации акцепторных молекул приводит к значительному увеличению абсорбционных потерь для излучения донора и, как следствие, удлинению УКИ, генерируемых РОС-лазером. Влияние безызлучательного механизма передачи энергии возбуждения при этом постепенно увеличивается, а излучательного падает. Объемная плотность фотонов УКИ излучения с ростом концентрации молекул акцептора увеличивается и достигает своего максимального значения, а затем уменьшается, когда абсорбционные потери становятся слишком высокими. Диапазон концентраций в пределах которого РОС-лазер работает в указанном режиме достаточно узок и зависит от значений сечения поглощения и усиления молекул акцептора. Список использованных источников 1. High-power XeCl discharge laser with a large active volume / T.Hasama, K.Miyazaki, K.Yamada e.a. // J.Appl. Phys. – 1987. – Vol.61, №.9. – P.4691–4693. 2. Верховский В.С., Мельченко С.В., Тарасенко В.Ф. Генерация на молекулах XeCl при возбуждении быстрым разрядом // Квант. электрон. – 1981. – Т.8, №2. – С.417–419. 3. Боровков В.В., Воронин В.В., Воронов С.Л. и др. Высокоэффективные газовые лазеры на основе трехэлектродной схемы формирования двойного разряда // Квант. электрон. – 1996. – Т.23, №1. – С.41–42. 4. Баранов В.Ю., Борисов В.М., Христофоров О.Б. Эксимерный электроразрядный лазер с плазменными электродами // Квант. электрон. – 1981. – Т.8, №1. – С.165–167. 5. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Низкоимпендансный генератор высоковольтных импульсов. // ПТЭ. – 1990. – №3. – С.99–101. 6. С.С.Ануфрик, А.П.Володенков, К.Ф.Зноско, А.Д.Курганский. Влияние параметров LC-инвертора на энергию генерации ХеС1-лазера. // Межвуз. сб. “Лазерная и оптико–электронная техника. – Минск: Университетское, 1992. – С.91–96. 7. С.С. Ануфрик, А.П. Володенков, К.Ф. Зноско, А.Д. Курганский. Влияние параметров LC-инвертора на выходноую энергию XeCl-лазера. // Лазерная физика и спектроскопия: Труды конференции под ред. А.А. Афанасьева.–Минск: Институт физики НАНБ, 1997.–т.1,–С.200-203. 8. Ануфрик С.С., Володенков А.П., Зноско К.Ф. Энергетические характеристики XeCl-лазера с возбуждением LC-инвертором // ЖПС.–1999.–т.66,№5.– С.702–707. 9. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Оптимизация двухконтурной схемы возбуждения ХеС1-лазера. // Межвуз. сб. “Лазерная и оптико–электронная техника. – Минск: Университетское, 1989. – С.87–91. 10. Anufrik S.S., Znosko K.F., Kurgansky A.D. XeCl-laser with LC-circuit excitation research // Abstracts III-rd Symposium on Laser Technology. Szcecin-Swinoujscie, 24–27 September 1990. – P.47–48. 11. Anufrik S.S., Znosko K.F., Kurgansky A.D. XeCl-laser with LC-circuit excitation research // SPIE. – 1991. – Vol.1391. – P.87–92. 12. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Курганский А.Д. Влияние параметров контура возбуждения на длительность и форму импульса генерации ХеС1-лазера. // Межвуз. сб. “Лазерная и оптико-электронная техника. – Минск: Университетское, 1992. – С.86–90. 13. Ануфрик С.С., Зноско К.Ф., Володенков А.П., Исследование энергети­ческих и временных характеристик генерации XeCl-лазера // Программа и тезисы докладов XIV Литовско-Белорусского семинара.– Прейла: Литва.–1999.–с.16. 14. С.С.Ануфрик, К.Ф.Зноско, А.Д. Курганский. Влияние параметров LC-контура на энергию генерации XeCl-лазера.// Квантовая электроника. –1989- Т.16, №11.-с.2228-2231. 15. Курстак В.Ю., Рубинов А.Н., Рыжечкин С.А., Эфендиев Т.Ш. Генерация пикосекундных импульсов в голографическом РОС-лазере на красителях при наносекундном возбуждении // ЖПС. 1990. Т.52, №2 С. 202 - 206.
16. Курстак В.Ю., Рубинов А.Н., Эфендиев Т.Ш. Генерация пикосекундных импульсов в РОС-лазере на бинарных смесях красителей при наносекундном возбуждении // ЖПС.1991. Т.54, Т6. С.946-950. 17. Рубинов А.Н., Эфендиев Т.Ш., Катаркевич В.М., Курстак В.Ю. Особенности пикосекундной генерации РОС-лазера на бинарной смеси красителей при наносекундном возбуждении // Квантовая электроника. 1995. Т.22, №2. С.129-133.
18. Hebling J. 20 ps pulse generation by an excimer laser pumped double self-Q-switched distributed feedback dye laser // Appl. Phys. 1988. V.B47, No.3. P. 267-272. 19. Ануфрик С.С. Курстак В.Ю. Кинетика генерации РОС-лазера на бинарной смеси красителей // Лазерная физика и спектроскопия: труды междунар. конф. Гродно, 1997. 20. Курстак В.Ю. Сокращение длительности УКИ, генерируемых РОС-лазером на бинарной смеси красителей // Лазерная физика и спектроскопия: труды междунар. конф. Гродно, 1999. 21. Ермилов Е.А., Гулис И.М. Генерация одиночных пикосекундных импульсов в лазере с распределенной обратной связью на бинарной смеси красителей при наносекундном возбуждении // Квантовая электроника. 2001. Т.31, №10. С.857-860. 22. Forster Th. Zwischenmoleculare Energiewanderung und Fluoreszenz // Ann. Physik. 1948. Bd.2, N.1-2. S.55-75. 23. Агранович В.М., Галанин М.Д. Перенос энергии возбуждения в конденсированных средах / М.,1978. 383 С.